Superconducting quadrupoles magnets for the large hadron collider luminosity upgrade Franck Borgnolutti
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Franck Borgnolutti. Superconducting quadrupoles magnets for the large hadron collider luminosity upgrade. Other. Institut National Polytechnique de Lorraine, 2009. English. NNT : 2009INPL070N. tel-01748771
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et
Università degli Studi di Milano Fisica Applicata Fisica, Astrofisica e Fisica Applicata
THÈSE
Présentée en vue de l’obtention du grade de
Docteur de l’Institut National Polytechnique de Lorraine et de Dottore di Ricerca dell’Università degli Studi di Milano
Préparée au CERN/TE/MSC
Par
Franck BORGNOLUTTI Ingénieur ENSEM
Aimants Quadripolaires Supraconducteurs pour l’Augmentation de la Luminosité du Grand Collisionneur de Hadrons
Thèse soutenue publiquement le 5 novembre 2009
Directeurs de Thèse : Professeur Alain MAILFERT, INPL (Nancy) Professeur Lucio ROSSI, CERN (Genève)
Encadrement : Docteur Ezio Todesco, CERN (Genève)
Jury : Professeur Alain MAILFERT, INPL (Nancy) Professeur Lucio ROSSI, CERN (Genève) Professeur Giovanni BELLOMO, Laboratoire LASA (Segrate) Docteur Arnaud DEVRED, ITER Organisation (Cadarache) Docteur Jean-Luc DUCHATEAU, CEA (Cadarache) Professeur Denis NETTER, INPL (Nancy) 2
Acknowledgments
I first want to warmly acknowledge Dr. Ezio Todesco. He has been my supervisor during these three years. I thank him for encouraging me to be thorough while allowing me an independent style of working. His availability to answer my questions and his deep knowledge of magnet technology and accelerator physics made my efforts much easier. I really appreciated his friendship and I hope I will have the opportunity to work with him again.
I would like to thank Prof. Alain Mailfert for inspiring me to become a physicist. His courses in electromagnetism and superconductivity given at ENSEM raised my enthusiasm for superconducting magnets. Despite the distance and his very time- demanding occupations he manifested a lot of interest in my work and never stopped proposing innovative ideas.
I would also like to express my gratitude to Prof. Lucio Rossi who offered me the opportunity to do my Ph. D. thesis at CERN and who accepted to be my thesis co- director. He and Prof. Alain Mailfert made it possible for me to graduate from the “Università degli study di Milano” and the “Institut National Polytechnique de Lorraine”.
Thank to Paolo Fessia for his valuable help on the design of the new inner triplet quadrupole. It has been a pleasure and a rewarding experience to work with him.
Thanks also to all my colleagues from the TE-MSC group, particularly to those of the MDA section. The good atmosphere and the enthusiasm of all these persons made my stay at CERN an enjoyable moment.
I would also like to thank Glyn Kirby for his precious help on technical issues, Bernhard Auchmann for the Roxie Support, and Stephan Russenschuck for his help on magnet design.
I have to thank Giovanni Bellomo, Jean-Luc Duchateau and Denis Netter for accepting to be members of the jury. A special thank to Arnaud Devred for his presence in the jury and for his relevant and very helpful advises on my thesis report.
I also want to thank Jens, who helps me improving my spoken English, and Tiina for her good mood. Thank also to Sebastien and all other persons I forgot mentioning.
Je voudrais également remercier Thierry, pour être la quand il le faut.
Je remercie profondément mes parents, ainsi que tous mes frères et sœur. Je leur dédie cette thèse.
Enfin, je remercie Nicole pour sa présence de chaque instant.
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Contents
RESUME EN FRANÇAIS ...... 8
I. INTRODUCTION ...... 17
II. SUPERCONDUCTING MAGNETS FOR PARTICLES ACCELERATOR ...... 20 II.1 Particle accelerator ...... 20 II.1.1 Particle accelerator for high energy physics ...... 20 II.1.2 Layout of the Large Hadron Colider (LHC) ...... 21 II.1.3 Relevant quantity for accelerator magnets ...... 23 II.2 Field computation in particles accelerators magnets ...... 24 II.2.1 Basic equations ...... 24 II.2.2 Solution of the Laplace’s equation ...... 26 II.2.3 High energy accelerator magnets ...... 28 II.2.4 Magnetic field in an infinitely long accelerator magnet ...... 29 II.2.5 Field harmonics definition ...... 31 II.2.6 Impact of field errors on accelerator performance ...... 33 II.3 Electromagnetic design of quadrupole magnets in 2D ...... 34 II.3.1 Winding configuration ...... 34 II.3.2 Field calculation of quadrupole based on cos2θ design by means of Fourier series 36 II.3.3 Iron yoke ...... 40 II.4 Superconducting materials ...... 42 II.4.1 Superconductivity ...... 42 II.4.2 Nb-Ti and Nb3Sn...... 43 II.4.3 Superconducting cables ...... 45 II.5 Current and temperature margin ...... 46 II.6 Mechanical structure of Nb-Ti quadrupole magnets ...... 49 II.7 Upgrade of the LHC Interaction regions ...... 50 II.8 Issues of the thesis ...... 52
III. ANALYTIC ESTIMATES OF THE MAGNETIC ENERGY IN SUPERCONDUCTING QUADRUPOLES ...... 54 III.1 Magnetic energy definition ...... 54 III.2 Ironless and non graded quadrupole ...... 55 III.3 Comparison of analytical versus numerical estimate for realistic lay-outs ...... 58 III.4 Magnetic energy at critical current density ...... 60 III.5 Graded coils ...... 61 III.6 Iron yoke contribution ...... 63 III.7 Longitudinal magnetic force ...... 66 III.8 Summary ...... 70
IV. COIL MISS-POSITIONING AND FIELD HARMONICS ERRORS 72
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IV.1 Field quality measurements ...... 72 IV.2 Source of field harmonic errors ...... 74 IV.3 Uncertainty in the field harmonic errors ...... 76 IV.4 A Review of the method used to estimate the reproducibility of coil positioning through magnetic measurements ...... 78 IV.5 Estimate of the amplitude of the blocks displacement in Nb3Sn magnets ...... 86 IV.5.1 Analysis of the HFDA dipole ...... 86 IV.5.2 Analysis of the TQ quadrupole ...... 88 IV.6 Uncertainty of the field errors in superconducting quadrupoles ...... 91 IV.7 Summary ...... 95
V. ELECTROMAGNETIC DESIGN OF THE QUADRUPOLE FOR THE UPGRADE OF THE LHC INTERACTION REGION ...... 98 V.1 A novel method for coil optimization ...... 98 V.1.1 Outline...... 98 V.1.2 Analytical model ...... 99 V.1.3 Multipoles optimization ...... 104 V.1.4 Estimate of the short sample gradient ...... 116 V.1.5 Estimate of the forces ...... 118 V.1.6 Coil cross-section with Rutherford cables ...... 120 V.2 Application to the MQXC design ...... 120 V.2.1 Specification of the MQXC cables ...... 120 V.2.2 Sector coil case ...... 121 V.2.3 Layout with Rutherford cables and iron yoke ...... 126 V.2.4 The iron yoke ...... 128 V.2.5 Summary of the magnetic performance ...... 131 V.2.6 Layer jump and splice ...... 133 V.2.7 Design of the coil head ...... 134 V.3 Field quality study...... 137 V.4 Summary ...... 138
CONCLUSION ...... 140
REFERENCES ...... 143
APPENDIX A ...... 149
APPENDIX B ...... 151
APPENDIX C ...... 152
APPENDIX E ...... 154
APPENDIX F ...... 156
NOMENCLATURE ...... 169
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Résumé en Français
Les accélérateurs de particules sont des outils essentiels pour l’étude et la compréhension de la matière à l’échelle subatomique. Les résultats expérimentaux obtenus par ces machines couplées aux théories développées au fils des décennies ont conduit à l’élaboration d’une théorie connue sous le nom de modèle standard. Développé dans les années soixante-dix, le modèle standard est une théorie qui décrit les forces faibles, fortes et électromagnétiques, ainsi que l’ensemble des particules supposées élémentaires qui constituent la matière. Il a été jusqu’à ce jour été utilisé par les physiciens comme un moyen de comprendre les lois qui régissent le monde subatomique et a permit de prédire un certain nombres de phénomènes physiques avant que ceux-ci ne soient observés dans des accélérateurs de particules. Le modèle va une nouvelle fois être mis à l’épreuve dans ce qui sera le plus puissant accélérateur de particules jamais construit et dans lequel une énergie de collision record de 14 TeV entre deux faisceaux de particules devrait être atteinte en 2010: le grand collisionneur de hadron, ou LHC (Large Hadron Collider). Le LHC est un accélérateur circulaire de type synchrotron de 27 km de circonférence enfoui a 100 m sous la frontière Franco-suisse située prés de Genève. Actuellement en fin de construction, le LHC sera utilisé pour accélérer et guider deux faisceaux de particules de la famille des hadrons. Les faisceaux vont circuler en sens opposé dans deux tubes concentriques de 56 mm de diamètre et a une vitesse très proche de la vitesse de la lumière, et vont se rencontrer en quatre points appelés points de collisions. En ces points, le produit issu des collisions sera analysé par des détecteurs. Pour guider les particules, le LHC utilise des aimants dipolaires basés sur la technologie supraconductrice niobium- titane (Nb-Ti) refroidi à 1.9 K. Le champ magnétique intense (8.3 T) généré dans l’ouverture de ces aimants et le grand rayon de courbure de l’anneau du LHC (4.3 km) permettent de maintenir radialement chaque faisceau sur son orbite jusqu'à une énergie maximale de 7 TeV par faisceau. Outre l’énergie, le second paramètre d’importance dans un collisionneur est la luminosité définie en chaque point de collision par le nombre de collisions par seconde. Pour accroitre la probabilité d’observer des événements rares comme l’hypothétique boson de Higgs, particule essentielle dans la théorie du modèle standard mais qui n’a jamais été observée, probabilité qui d’après les physiciens devrait être d’environ un pour deux milliard de collisions il est nécessaire d’avoir le plus grand nombre possible de collisions, et donc la plus grande luminosité possible. Un des paramètres clés permettant d’agir sur la luminosité est la qualité des aimants quadripolaires d’insertion placés de part et d’autre de chaque point de collision et assemblés en cellule de quatre aimants. Leur rôle est de focaliser les faisceaux de particules de façon obtenir des dimensions transverses de faisceaux au point de collision les plus petites possibles, et donc d’avoir une grande luminosité. Les aimants quadripolaires utilisés à dans le LHC sont, comme les dipôles d’arc du LHC, basés sur la technologie supraconductrice Nb-Ti refroidis à 1.9 K. Le gradient de l’induction magnétique intégré sur la longueur magnétique de l’aimant (ou gradient intégré), qui est la grandeur de référence pour un quadripôle, généré à courant nominal dans l’ouverture de 70 mm des aimants quadripolaires d’insertion du LHC est de 1370 T pour deux des quatre aimants (MQXA) et de 1182 T pour les deux autres (MQXB). Les deux types d’aimants MQXA et MQXB fournissent le même gradient de 215 T/m dans la section 8
Résumé en Français
transverse mais diffère en longueur magnétique (6.37 m contre 5.50 m respectivement). Cela permet d’obtenir une dimension transverse moyenne du faisceau aux points de collision de l’ordre de 17 μm. La proximité des aimants quadripolaires d’insertion avec les points de collisions soumet ceux-ci à de fortes doses de radiations qui endommagent les câbles supraconducteurs constituant les bobines, réduisant leur performance et leur durée de vie. Cette dernière est estimée à environ sept années. Le remplacement de ces aimants se fera dans le cadre du projet appelé « phase 1 de l’augmentation de la luminosité du LHC ». Ce projet à pour but d’obtenir une luminosité 2 à 3 fois supérieure à la valeur actuelle. Pour atteindre la nouvelle valeur de la luminosité, une partie du facteur d’accroissement devra être obtenue par les nouveaux quadripôles d’insertion. Les bobines de ces derniers, principalement pour des raisons de coûts et de temps que nécessiterait le développement d’un nouveau câble supraconducteur, seront basées sur les câbles de réserves des dipôles d’arc du LHC et devront fournir un gradient nominal de 120 T/m dans une ouverture de 120 mm. Les quatre aimants d’insertion qui forment une cellule focalisante seront identiques en section transverse et en longueur magnétique (entre 7 et 10 m). Avec ces nouveaux quadripôles, le diamètre moyen du faisceau au point de collision sera d’environ 12 µm. La nécessité d’avoir des aimants à grandes ouvertures réside dans le fait que la dimension moyenne du faisceau au point de collision est en première approximation inversement proportionnelle à la dimension moyenne du faisceau dans les aimants d’insertion. Cependant, la limitation en courant due à la propriété des matériaux supraconducteurs utilisés dans les bobines des aimants ne permet pas d’avoir des ouvertures supérieures à 120 mm avec la technologie Nb-Ti. En effet, le gradient maximum que l’on peut espérer obtenir dans l’ouverture d’un quadripôle décroit en première approximation avec l’inverse de l’ouverture. Par conséquent, pour obtenir les valeurs requises de gradient intégré on doit augmenter la longueur des quadripôles. Pour des raisons d’encombrement, la taille de ces derniers est limitée a l’espace disponible de part et d’autre des détecteurs. Pour la phase 1 de l’augmentation de la luminosité, une optimisation poussée de la zone d’interaction a permis d’augmenter l’espace dédié aux quadripôles d’insertion de 32.7 m à 42.5 m. Après la phase 1 viendra la phase 2 de l’augmentation de la luminosité du LHC. Celle-ci, à l’étude depuis 2004, consistera à remplacer les aimants d’insertion de la phase 1 (qui auront été dimensionnés de façon à utiliser au mieux la technologie Nb-Ti) par des aimants quadripolaires plus performants basés sur la technologie niobium-étain (Nb3Sn). Le changement de matériau supraconducteur devrait permettre, selon les premières estimations, d’augmenter la luminosité nominale actuelle par un facteur 10 (un facteur 3-5 par rapport à la phase 1). Des efforts importants pour le développement de câbles en Nb3Sn, notamment sur le problème lié a la dégradation des performances critiques provoquée par la friabilité du niobium-étain, ont été réalisés dans le cadre du projet des États-Unis LARP (Large Accelerator Research Program). Dans ce contexte et pour la première fois dans l’histoire du Nb3Sn, une série de 10 aimants quadripolaires avec des bobines en niobium-étain a été construite et testée.
Cette thèse a comme objectif principal le dimensionnement de la section transverse des bobines supraconductrices des aimants quadripolaires d’insertion pour la phase 1 de l’augmentation de la luminosité du LHC. La grande dimension requise pour l’ouverture des quadripôles, sans égale au vu de l’état de l’art, soulève les questions suivantes: est-il
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Résumé en Français
techniquement possible de réaliser un tel aimant? Si oui, comment trouver celui qui optimise au mieux les différentes contraintes posées par le cahier des charges ? Il est d’autant plus difficile de répondre à ces questions que les matériaux utilisés sont supraconducteurs. Ils sont caractérisés par une surface critique en dessous de laquelle doit se trouver le point nominal de fonctionnement de l’aimant. Ainsi, une hypothétique loi d’échelle des grandeurs électriques ou mécaniques permettant de statuer sur la faisabilité d’un aimant doit prendre en compte, pour une température donnée, la loi (jc,B) du matériau supraconducteur considéré. Un autre point d’importance pour les aimants d’accélérateurs est la qualité du champ magnétique. Une bonne qualité de champ est vitale pour la stabilité du faisceau de particules, et donc pour le fonctionnement d’un accélérateur. Cependant, le changement de technologie supraconductrice prévu pour la phase 2 de l’augmentation de la luminosité, nécessaire au vu des limites atteintes pour cette application par le Nb-Ti, soulève un nouveau problème lié au processus de fabrication et d’assemblage d’une bobine Nb3Sn qui diffère de celui utilisé pour une bobine Nb-Ti: est-il possible d’atteindre dans des aimants Nb3Sn une qualité de champ au moins aussi bonne que pour du Nb-Ti? Cette question concerne aussi bien les aimants quadripolaires que dipolaires. En effet, le VLHC (le très grand collisionneur de hadrons), hypothétique successeur du LHC, devrait utiliser des aimants dipolaires en Nb3Sn pour courber le faisceau. Dans cette thèse nous tenterons d’apporter, et ce en utilisant le plus possible des calculs analytiques, une réponse à ces questions. La réflexion sur les aimants d’accélérateur et plus particulièrement sur certains phénomènes observés sur les mesures magnétiques réalisées dans des séries de quadripôles nous à aussi amené à des résultats analytiques basés sur les statistiques et permettant d’expliquer l’origine de ces phénomènes. L’obtention de ces résultats a été permise par l’existence et la disponibilité de mesures magnétiques réalisées dans des séries de quadripôles utilisées dans plusieurs accélérateurs de particules. Cette approche statistique du traitement des données magnétiques a aussi permis de remettre en cause certains concepts utilisés jusqu'à maintenant, et ce sans justification, comme par exemple le concept d’incertitude de la moyenne des harmoniques de champs dans une série d’aimants.
A l’étape préliminaire du dimensionnement d’un aimant d’accélérateur il est d’une grande importance de disposer de lois simples permettant de rapidement estimer et avec une bonne précision les principales grandeurs électriques et mécaniques d’un aimant dont on connaîtrait seulement les principaux paramètres. Ces lois permettent de rapidement statuer sur la faisabilité de l’aimant sans avoir à recourir à des techniques de modélisation numériques qui sont longues et fastidieuses à mettre en œuvre et n’apportent en général qu’une précision de deuxième ordre. De telle lois pour le gradient magnétique ainsi que pour les forces de Laplace exercées dans le plan transverse d’un bobinage quadripolaire de type cosinus 2 thêta (approximation d’une répartition en courant dont la densité varie en cosinus 2 thêta autour de l’ouverture de l’aimant, thêta étant la position angulaire) on déjà été établies dans le passé. Cependant, une loi similaire permettant d’estimer l’énergie magnétique et qui est un élément essentiel dans le calcul et le dimensionnement des protections d’un aimant en cas de quench n’a encore jamais établie. Nous proposons ici une formule simple permettant de calculer l’énergie magnétique stockée dans un quadripôle d’accélérateur dont les bobines seraient de type cosinus 2 thêta. La formule est composée de trois termes : un terme principal obtenu de façon entièrement analytique et
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Résumé en Français
donnant l’énergie magnétique dans un aimant quadripolaire composé de bobines faites de secteurs concentriques dans lesquelles la densité de courant est uniforme, un coefficient correcteur lui aussi obtenu de façon analytique et permettant de tenir compte de la présence d’une culasse ferromagnétique infiniment perméable, et un deuxième coefficient correcteur permettant de tenir compte d’une non-uniformité de la densité de courant dans les bobines et cette fois-ci obtenu à partir d’une analyse numérique réalisée sur plusieurs aimants existant. Pour rendre possible une approche analytique du problème on ne considère ici que le cas où le quadripôle est infiniment long. Cette dernière approximation est justifiée par le fait que les dimensions transverses des aimants d’accélérateur sont habituellement petites devant leur longueur. Par exemple, pour les aimants actuels d’insertion du LHC le diamètre intérieur et extérieur des bobines est de 35 et 82 mm respectivement, alors que la longueur magnétique est de plusieurs mètres. Dans ce cas l’énergie magnétique est donnée en joule par unité de longueur. Le premier terme de la formule l’énergie est obtenu en intégrant sur la surface transverse des bobines le produit scalaire du potentiel vecteur et de la densité de courant circulant dans les bobines. L’intégration est grandement simplifiée du fait que les bobines sont composées de secteurs concentriques. En effet, ceci permet de ré-exprimer la densité de courant et le potentiel vecteur à partir de leur développement en séries de Fourier. La formule de l’énergie magnétique obtenue consiste en une somme infinie de termes : à chaque harmonique de courant correspond une partie de l’énergie magnétique totale. A partir de cette expression on montre que le fondamental de courant est responsable pour environ 98-99 % de l’énergie magnétique totale. Une comparaison entre modèle analytique et quadripôles réels utilisés dans des accélérateurs de particules montre que le modèle analytique le plus représentatif du modèle réel est le cas ou le quadripôle est fait de bobines composées d’un seul secteur de dimension angulaire 30°. La comparaison analytique/numérique est rendue possible grâce au concept d’épaisseur de bobine équivalente: elle est définie comme l’épaisseur que devrait avoir la bobine d’un aimant qui serait fait d’un secteur de dimension angulaire de 30º et qui aurai la même surface de conducteur dans le plan transverse que la bobine réelle. L’erreur associée dans la détermination de l’énergie est de l’ordre de 10 % pour la trentaine d’aimants considérés. L’énergie magnétique est trouvée proportionnelle au rayon d’ouverture de la bobine à la puissance quatre. Un couplage de la formule analytique avec la loi (jc,B) du supraconducteur utilisé (Nb-Ti ou Nb3Sn) et à température donnée a permis de mettre en évidence pour un domaine d’épaisseur de bobine compris entre 0.2 et 1.2 fois le rayon d’ouverture une augmentation quasi exponentielle de l’énergie avec le gradient (à rayon d’ouverture fixe). Le coefficient correcteur permettant de prendre en compte la présence d’une culasse ferromagnétique a été obtenu analytiquement à l’aide de la méthode des courants images dans le cas ou la perméabilité magnétique de la culasse est infinie. Une comparaison entre modèle numérique et modèle analytique montre que l’accord analytique/numérique est aussi de l’ordre de 10 %. Enfin, dans le cas ou la bobine est traversée par deux différentes densités de courant nous proposons un coefficient correcteur obtenu semi-semi-analytiquement en analysant une dizaine de quadripôles utilisant cette méthode. La encore, l’estimation l’énergie est réalisée avec une précision de 10 %. La connaissance de l’énergie magnétique d’un aimant permet non-seulement de dimensionner le système d’alimentation électrique mais offre aussi la possibilité d’avoir
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Résumé en Français
accès aux forces magnétiques qui contraignent le bobinage dans les trois directions de l’espace. Les forces magnétiques radiales et azimutales dans la section transverse de l’aimant sont bien connues, mais ce n’est pas le cas des forces magnétiques longitudinales qui tendent à allonger les enroulements. Ces forces augmentent avec l’énergie et peuvent être un facteur limitant dans la course aux grandes ouvertures. C’est notamment le cas pour le Nb3Sn du fait de sa sensibilité à la déformation. Dans ce cas particulier la connaissance de la force magnétique appliquée dans les têtes est très importante. Il a déjà été établi à l’aide du théorème des travaux virtuels et en l’absence de culasse ferromagnétique que l’énergie magnétique par unité de mètre est aussi la force magnétique appliquée sur chacune des extrémités d’un aimant. Dans cette thèse nous montrons, à l’aide du tenseur des contraintes de Maxwell que c’est aussi vrai pour le cas particulier ou le fer est infiniment perméable et est beaucoup plus long que la bobine. Nous montrons également que la force magnétique du cas précédent est aussi la force maximale que l’on peut espérer avoir pour un aimant. En effet, en utilisant le tenseur des contraintes de maxwell nous montrons que la force est nécessairement plus faible lorsque le fer à une dimension longitudinale du même ordre de grandeur ou est plus petit que les bobines.
La seconde étape dans la conception d’un aimant supraconducteur consiste à élaborer un design détaillé de la bobine a partir des paramètres principaux obtenu à l’aide des lois d’échelles. Pour la phase 1 de l’augmentation de la luminosité, les lois d’échelles on permis de déterminer que pour générer un gradient de 120 T/m dans une ouverture de 120 mm et en utilisant les câbles supraconducteurs du LHC il suffisait d’une bobine faite de deux couches de conducteurs. La loi pour l’énergie magnétique décrite précédemment prévoit pour cet aimant une énergie stockée à courant nominal d’environ 0.4 MJ/m, et une force longitudinale maximale appliquée sur une moitié de la bobine de 0.4 MN (0.1 MN pour chacune des quatre bobines constituant le quadripole). Pour le design détaillé, une nouvelle contrainte forte est à prendre en compte: la qualité du champ magnétique. Pour un quadripôle celle-ci est habituellement considérée comme acceptable lorsque les harmoniques de champs permis par la symétrie quadrupolaire sont plus petits que 1 unité, c’est-à-dire plus petit que 10-4 fois le champ principal. Pour arriver à ce résultat on construit des bobines composées de plusieurs blocs de conducteurs (habituellement des câbles de type Rutherford) espacé par des espaceurs en cuivre. Il n’y a pas de règles générales pour définir le nombre de blocs constituant une bobine. Pour un quadripôle, on cherche habituellement à annuler les trois premiers harmoniques de champ autorisé par la symétrie quadripolaire : b6, b10 et b14. Pour les nouveaux quadripôles d’insertion du LHC il a été décidé que chaque couche de conducteur devait être composée de deux blocs (quatre blocs au total). Cette configuration à l’avantage de fournir suffisamment de degrés de libertés (qui sont les angles des secteurs de bobines et, dans une moindre mesure, la rotation des blocs) pour optimiser la qualité du champ magnétique, mais pas trop non plus pour ne pas compliquer la bobine, et par conséquent en augmenter le coût de réalisation. La difficulté du design réside dans l’identification des dimensions et positions des blocs de conducteurs. Ceux-ci doivent non seulement permettent de générer une bonne qualité de champ magnétique, mais aussi maximiser le gradient magnétique. Ceci est solution d’un problème inverse en magnétostatique et ne peut par conséquent pas être résolu directement. La complexité de la bobine (bobines faites de blocs, blocs fait de
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Résumé en Français câbles et câbles fait de brins) nécessite l’utilisation de logiciel d’aide à la conception d’aimants et conduit à des calculs numériques longs qui ne permettent pas de couvrir l’ensemble du domaine des solutions possibles. Pour un temps de calcul raisonnable on ne peut analyser qu’une infime partie des solutions possibles. Les méthodes couramment utilisées pour l’optimisation des bobines d’aimants d’accélérateurs reposent sur des algorithmes stochastiques, comme par exemple les algorithmes génétiques, et ne permettent pas d’affirmer que l’optimum trouvé est un optimum global. Nous proposons ici, pour augmenter la probabilité de trouver un design optimum, une nouvelle approche : dans un premier temps on considère que les blocs de conducteurs constituant la bobine sont des secteurs concentriques placés autour de l’ouverture et parcouru par une densité de courant uniforme. Cette approximation présente l’avantage de pouvoir décomposer la densité de courant circulant dans les secteurs en séries de Fourier. Les harmoniques de champ peuvent être très rapidement calculés à l’aide d’un ordinateur. Pour un ordinateur standard (processeur pentium 4) et en utilisant le logiciel de calcul numérique « matlab », les temps de calculs n’excèdent pas quelques dizaines de microsecondes (a comparer au quelques dizaines de millisecondes requises par les logiciels d’aide a la conception d’aimants qui prennent en compte tous les détails de la bobine). La rapidité dans le calcul des harmoniques rend possible un scan des positions et dimensions angulaires des blocs avec un pas très fin sur le domaine de toutes les solutions possibles. Pour un temps de calcul inférieur à 24 heures il est possible d’optimiser une bobine quadripolaire constituée au maximum de 5 blocs. Le nombre de configurations de blocs analysé est alors de quelque milliards. Parmi tout les cas analysés on tire un nombre limité de solutions uniformément réparties sur tout le domaine des solutions possibles et générant des harmoniques de champ en accord avec les spécifications. Ensuite, pour chacune des solutions donnant une bonne qualité de champ, la connaissance analytique de l’induction magnétique généré en tout point de l’espace par la bobine quadripolaire, entouré ou non par une culasse magnétique de perméabilité infinie, permet de calculer le maximum de la valeur absolue de l’induction sur chacun des blocs. A partir de là, il est aisé de déterminer les grandeurs qui permettent de choisir la bobine quadripolaire qui correspondent au mieux aux spécifications. Ces grandeurs sont en général le courant critique, le gradient magnétique à courant critique, et le volume de supraconducteur. Cette méthode d’optimisation a été applique à la conception du design magnétique des nouveaux quadripôles d’insertion du LHC. Le scan angulaire a été réalisé en moins de 5 heures et a conduit à l’évaluation de 450 millions de différentes configurations de blocs parmi lesquelles seules 200 ont montré une qualité de champ acceptable. Les spécifications pour l’optimisation de la bobine sont : maximiser le gradient magnétique, minimiser le courant critique et la quantité de matériau supraconducteur utilisé. Pour chacun des 200 cas, nous avons calculé le courant critique, le gradient à courant critique, et le volume de la bobine. Ceci a permis d’identifier une configuration de bobine qui, en plus de satisfaire aux contraintes posées dans le cahier des charges, est facilement réalisable. Ensuite, pour passer du model analytique qui consiste en un ensemble d’angles au modèle réel ou les blocs de conducteur sont fait d’empilement de câbles il faut calculer le nombre de tours de câbles qui approxime au mieux chacun des blocs. L’inévitable distorsion de champ résultant de la dimension finie de câbles et due au fait que l’empilement de câble n’est pas tout à fait un pur secteur peut être corrigé en ré-optimisant la position des blocs et en autorisant des petites rotations de ceux-ci. Cette seconde étape dans la conception de
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Résumé en Français l’aimant a été réalisée à l’aide du logiciel d’aide à la conception d’aimant pour accélérateur ROXIE. L’optimisation fine de la qualité du champ magnétique dans l’ouverture de l’aimant à été faite à partir d’une matrice de sensibilité construite autour des positions de blocs déterminées analytiquement, et tient compte de la présence d’une culasse ferromagnétique. Le gradient nominal est de 118.7 T/m pour un courant nominal de 12.7 kA. Il est à noter qu’un travail indépendant considérant cette fois ci non pas une bobine constituée de quatre blocs mais de six et reposant entièrement sur une optimisation numérique réalisé avec ROXIE et au moyen d’un algorithme génétique a obtenu comme solution optimale une bobine générant un gradient seulement 1 % plus grand que celui obtenue avec notre solution de quatre blocs. Ceci met bien en évidence que notre méthode permet de trouver une solution optimale. Pour une raison de simplicité de bobine (quatre blocs au lieu de six), notre solution a été retenue pour la réalisation et un modèle court devrait voir le jour courant 2010. Pour ce design nous avons aussi étudié le côté non-connexion des têtes de bobine pour lequel nous avons proposé un design techniquement réalisable et qui permet de minimiser les harmoniques dans cette zone. Ce travail a été entièrement réalisé avec ROXIE.
Une fois le design d’un aimant terminé, le concepteur de l’aimant se doit de fournir aux physiciens des accélérateurs une estimation des erreurs attendues sur les harmoniques du champ magnétique. Cette estimation permet de dire si la qualité du champ est suffisamment bonne pour assurer la stabilité du faisceau, ou non, et ce avant même la réalisation de prototypes. Parmi les nombreuses sources d’erreurs présentes dans un aimant d’accélérateur supraconducteur, nous nous intéresserons tout particulièrement aux erreurs dites géométriques. Les erreurs géométriques ont pour origines les tolérances mécaniques sur les composants et dans le processus d’assemblage de l’aimant et sont responsables pour la majeure partie de l’incertitude sur des harmoniques de champ. Les tolérances mécaniques fixent une limite sur la qualité de champ magnétique qu’il est possible d’atteindre dans un aimant d’accélérateur. Les erreurs géométriques de champ varient d’un aimant à un autre et sont généralement trouvées pour une série d’aimants identiques (aimants qui diffère seulement par les tolérances) distribués suivant une loi gaussienne. Dans ce cas, les erreurs géométriques de champ sont définies par leur valeur moyenne et leur dispersion (ou sigma). La méthode couramment utilisée pour estimer le sigma de l’erreur pour chaque harmonique consiste en une simulation de Monte-Carlo ou l’on suppose la totalité des erreurs de champ due à des erreurs aléatoires de positionnement des blocs de conducteurs constituant la bobine, i.e., les blocs sont supposés infiniment rigides. Les blocs de conducteurs sont déplacés à partir de leur position d’origine suivant les trois types de déplacements possible dans le plan transverse de l’aimant, à savoir une rotation autour du centre de l’ouverture, une translation radiale, et une rotation des blocs autour de leur centre de gravité. L’amplitude du déplacement pour chacun des blocs est tirée au hasard dans une distribution gaussienne caractérisée par une dispersion définie au préalable. Une fois tous les blocs constituant la bobine déplacés, on calcule les harmoniques du champ magnétique. La même opération est répétée entre 100 et 1000 fois de sorte que l’on ait suffisamment de données pour obtenir une bonne estimation du sigma de l’erreur de chaque harmonique. Le model magnétique utilisé est un model 2D qui néglige, à juste titre pour un aimant d’accélérateur caractérisé par des dimensions transverses petites devant la longueur magnétique, l’impact des têtes
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Résumé en Français
de bobines. Par conséquent, les résultats obtenus sont une estimation des erreurs de champ intégrées sur la longueur magnétique de l’aimant. La valeur rms de l’amplitude du déplacement des blocs est un paramètre important dans l’estimation des erreurs de champ. Des valeurs de références pour des aimants en Nb-Ti ont été obtenues dans le passé grâce à une méthode inverse qui permet d’estimer l’amplitude des déplacements de conducteurs à partir des mesures magnétiques intégrées réalisées dans plusieurs séries d’aimants. La méthode repose sur la même simulation de Monte-Carlo que celle décrite précédemment. La différence est qu’ici on cherche la valeur rms du déplacement qui permet d’approcher au mieux les erreurs de champ mesurées. Elles ont été estime entre 10 et 30 μm. Ces valeurs de références sont caracteristique des aimants Nb-Ti dipolaires et quadrupolaire construit durant les quinze dernières années. Ces valeurs ont été obtenues pour une technologie mature et pour une production stable de plusieurs dizaines voir centaines d’unités du même aimant. Pour des aimants plus âgés, l’amplitude des déplacements de blocs à été estimé entre 0.040 mm et 0.065 mm. La construction récente de deux séries de six aimants en Nb3Sn (une série de quadripôles et une série de dipôles) offre pour la première fois l’opportunité d’estimer la précision atteinte dans le positionnement des blocs dans des aimants quadripolaires et dipolaires basés sur la technologie supraconductrice Nb3Sn. Les deux séries d’aimants sont des model courts (1 m de long) de 43.5 mm d’ouverture pour les six dipôles (appelés HFDA), et de 90 mm d’ouverture pour les six quadripôles (appelés TQ). Les résultats obtenus donnent une amplitude du déplacement des blocs dans les dipôles de 0.13 mm, et de 0.14 mm dans les quadripôles. Dans le premier cas, le résultat obtenu est en bon accord avec des mesures de positionnement des blocs réalisé avec un système optique. Ceci conforte la pertinence du procédé utilisé. L’écart entre les valeurs obtenues pour des aimants Nb-Ti et des aimants Nb3Sn sont due au fait que l’on compare des petites séries de model R&D d’aimant avec des productions de mass. Il est par conséquent prématuré de conclure que la technologie Nb3Sn fournie intrinsèquement une moins bonne qualité de champ que le Nb-Ti. Il y a un facteur 5 à 10 d’amélioration à potentiellement gagné sur l’amplitude de la dispersion des blocs. Nous avons aussi analysé la variabilité dans le positionnement des blocs le long de l’axe des aimants Nb3Sn. Ceci à été rendu possible grâce à l’existence de mesures magnétiques réalisées le long de l’axe. Comme pour les aimants longs en Nb-Ti, la variabilité dans le positionnement des blocs le long de l’axe est trouvé un ordre de grandeur plus petit que la variabilité d’un aimant à l’autre. De plus, la dispersion de long de l’axe de 0.03 mm obtenue pour le quadripôle TQ est similaire a ce que qui à été obtenu pour les aimants dipolaires en Nb-Ti du LHC. Ceci met en évidence que la précision dans le positionnement des blocs le long de l’axe d’un aimant en Nb3Sn a atteint les standards de la technologie Nb-Ti. Cependant, l’hypothèse forte utilisée pour la simulation de Monte-Carlo et selon laquelle les erreurs géométriques de champ sont entièrement due à un déplacement aléatoire de chaque bloc indépendamment des autres blocs ne colle pas totalement avec les mesures magnétiques. En effet, l’hypothèse précédente conduit a une décroissance logarithmique de la dispersion des harmoniques avec l’ordre des harmoniques (harmoniques normaux et tournés identique), alors qu’en réalité on observe un schéma différent: les harmoniques normaux et tournés d’ordre 3, 5, 7, … ont même valeur, les harmonique normaux et tournés sont généralement différents pour les ordres 4, 8, 10, …, et les harmoniques autorisés ont généralement une valeur bien plus grande que ceux non
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Résumé en Français autorisés du même ordre. Pour comprendre ce phénomène encore inexpliqué à cette date, nous nous sommes appuyés sur une méthode directe qui consiste à calculer la dispersion de chaque harmonique lorsque les blocs de conducteur sont déplacés suivant quatre modes de déplacement réalistes pour un quadripôle. Le premier de ces modes considère le cas ou tous les blocs constituants une bobine sont indépendants les un des autres, le deuxième mode suppose un couplage des défauts dans chacune des quatre bobines formant un quadripôle, le troisième mode considère un déplacement aléatoire des plans médian de la bobine quadripolaire, et enfin, le quatrième mode considère un couplage de tous les blocs. A l’aide de calculs statistiques on montre que la dispersion des harmoniques suivant les quatre modes de déplacement plausible est compatible avec les mesures magnétiques. Enfin, nous avons aussi traité un autre sujet relatif à la qualité du champ magnétique : l’incertitude de la moyenne de l’erreur des harmoniques de champ non autorisés par la symétrie quadripolaire. De part le design, les harmoniques non autorisés sont nuls. Cependant, lorsque l’on analyse les mesures magnétiques on trouve généralement une valeur non-nulle. Ceci peut être expliqué soit par des erreurs systématiques dans la bobine résultant en erreurs de champ systématique qui, dans une série d’aimants, s’additionneraient, ou alors par un effet statistique lié au nombre limité d’aimant dans la série. Pour trancher sur l’origine de l’incertitude de la moyenne nous avons utilisé les mesures magnétiques réalisées sur 11 séries d’aimant quadripolaire en Nb-Ti utilisé dans le LHC et dans RHIC. Pour chaque série nous avons analysé si la moyenne des harmoniques de champ intégré est compatible avec l’hypothèse d’une moyenne nulle. Les résultats obtenus montrent que c’est en général le cas, sauf pour les harmoniques a6, a10, b4 et b8. Notons que pour des raisons de précision de mesures, seul les harmoniques de rang inferieur à 10 sont considérés. Une partie de la moyenne de a6 et a10 est due à l’asymétrie du coté connexion des têtes de bobines. Pour les harmoniques b4 et b8 on observe que l’incertitude sur la moyenne n’est pas compatible l’hypothèse d’une moyenne nulle seulement dans les quadripôles qui ont une culasse ferromagnétique faite de deux pièces à la place des quatre pièces nécessaires pour satisfaire la symétrie quadripolaire.
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I. Introduction
Particle accelerators are essential tools for our understanding of the smallest constituents of the matter. Experimental results obtained by these machines coupled with theories set up over the years accumulated to what is today known as “the Standard Model” [88]. Developed in the early 1970s, the Standard Model has been so far used by physicists as a mean of understanding laws of sub-nuclear physics. The model will be tested at unprecedented energies in the CERN Large Hadron Collider (LHC), the largest and strongest particle accelerator ever built.
The LHC is a circular accelerator which steers and collides two counter-rotating protons beams in four collision points; in these points, detectors are placed to analyze the products emerging from the collisions. To reach its designed collision energy of 14 TeV (7 TeV per beam), the LHC is equiped with superconducting dipole and quadrupole magnets based on the Nb-Ti technology. Having an operational temperature of 1.9 K, the dipoles, used to bend the beams, provide a nominal magnetic field of 8.3 T [63]. Arc quadrupoles, used to assure the beams stability, operate also at 1.9 K and have a peak field on their conductor of 6.85 T [63]. Beside the energy, the other important parameter for a collider is its luminosity. It is defined as the rate of collisions between particles. A large luminosity is necessary to increase the probability of occurrence of rare events such as the generation of the Higgs boson [1], a fundamental, but still undiscovered, particle predicted by the standard model. The luminosity is partly determined by the properties of the quadrupole magnets placed on each part of the experiments, which are used to focus beams at the collision point. In the LHC, the focusing is realized by an arrangement of four 70-mm-aperture Nb-Ti quadrupoles providing 215 T/m in operational condition, called inner triplet quadrupoles. Because of the high radiation doses emerging from the collision, it is expected that the lifetime of the inner triplet quadrupoles will be of the order of 7 years [62]. Their replacement will be done in the framework of the “LHC Upgrade phase-I” project approved by the CERN Council in December 2007 and aiming at increasing the luminosity of the LHC by a factor 2-3 with respect to the nominal luminosity. To achieve this goal, the new inner triplet quadrupoles, which will partly contribute to this increase, will have to be of larger aperture than the present baseline. They will provide an estimated gradient of 120 T/m within a coil of inner diameter of 120 mm. This will be achieved by a 2-layers-coil based on the so-called cos2θ design using the 15 mm wide Nb-Ti spare cables of the LHC arc dipoles [67]. The four quadrupoles constituting the triplet will be of the same cross-section but will differ in length. A phase-II upgrade of the LHC, foreseen at the horizon of 2020, aims at increasing the luminosity by a factor 10 with respect to the present baseline. Part of this increase will be obtained again by replacing the Nb-Ti quadrupoles of the inner triplet of the phase-I upgrade by quadrupoles with larger aperture (at least 130 mm) based on the Nb3Sn technology. In this context the US-LARP (Large Accelerator Research Program) program launched in 2004 develops the Nb3Sn technology for insertion quadrupoles. A few Nb3Sn quadrupole short models have already been built and tested [76] [44] [22].
At the early stage of the choice of the electromagnetic design of a superconducting accelerator quadrupole, such as those for the phase-I upgrade of the LHC, it is interesting 17
Introduction to have a first insight of the main parameters such as the short sample gradient, the magnetic forces in the coil or the electromagnetic stored energy without requesting the use of a full design of the magnet. A formula giving the short sample gradient and current in a quadrupole as a function of the main parameters such as the coil inner radius, the coil width and the type of superconducting material was worked out in [71]. Following a similar approach, in [47] it has been established a semi-analytical formula allowing estimating the maximal stress in the coil generated by large electromagnetic forces in superconducting quadrupoles. However, the magnetic stored energy in a quadrupole magnet which is an important parameter for the quench calculation and for designing its quench protection has not been yet expressed analytically. In this thesis we worked out such a formula. The equation is obtained from the Fourier decomposition of a uniform current density flowing in a quadrupole with coils made of one 30 º sector and is then extended to include the case of a graded coil, i.e. whose the current density is larger in the outer part of the coil. The effect of an infinitely permeable iron around the coil on the magnetic energy is also taken into account by mean of an analytical corrective coefficient, and the iron saturation impact on the stored energy is investigated through numerical study. To validate our approach we compared the analytical formula of the stored energy with numerical computations performed on 31 real quadrupole coils. To avoid as much as possible beam orbit perturbations, the magnetic field provided by the dipoles and quadrupoles constituting the accelerator ring are required to have a high level of homogeneity. In superconducting magnets, the main source of field distortion is due to mechanical tolerances in the coil components or in the magnet assembly. The field distortion can be expressed through harmonic coefficients of series expansion of the magnetic field within the magnet aperture. Typically, field harmonics errors have to be smaller than 10-4 times the main dipolar or quadrupolar field. From the spread of the field harmonic errors measured in a series of magnets it is possible, through a Monte-Carlo simulation, to estimate the precision reached in the reproducibility in the coil positioning [11] [45]. This method has been applied on several series of Nb-Ti dipoles and quadrupoles built for particle accelerators. This gave a rms value in the precision of the coil positioning ranging from 0.010 mm to 0.030 mm. However, due to the lack of series of identical magnets, this has not been done yet in Nb3Sn magnets. In this thesis we propose to take the opportunity of two small series of Nb3Sn dipole and quadrupole magnets recently built in the framework of the Fermilab National Accelerator Laboratory (FNAL) core program (dipoles) and of the LHC Accelerator Research Program (LARP) (quadrupoles) to estimate for the first time the precision in the reproducibility in the coil positioning of Nb3Sn magnet. This is the second original result of this thesis. The field quality in a quadrupole magnet is intrinsically linked to its electromagnetic design, which is the solution of an inverse problem in magneto-static consisting in finding current distributions generating pure quadrupolar fields. The typical current distribution for quadrupole accelerator magnets is obtained approximating a cos2θ current distribution by blocks of keystoned cables arranged around the magnet aperture [81]. The number of blocks, their number of cable turns, and their position are chosen so as to (i) minimize harmonics allowed by the quadrupolar symmetry and to (ii) fit the best with the specifications e.g. gradient, current, amount of cables… An exhaustive scan of all the possible arrangements of blocks is usually not possible because of the huge computational time it would need and the coil optimization is usually done by means of
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Introduction
optimization algorithm like genetic algorithm [74]. In this thesis we propose a novel method to optimize the cross-section of cos2θ-type superconducting quadrupole magnets and we apply it to the design of the new inner triplet quadrupole for the phase-I of the LHC upgrade. The method consists in considering quadrupoles with coils made of sectors instead of blocks of cables so as to be able to use the Fourier series of the magnetic field. This allows, for coils made of up to five sectors, to perform an exhaustive scan of all possible configurations of sectors dimensions and position, guaranteeing that the found solution is a global one and not a local one. Those satisfying the field quality specifications are kept and are sorted out according the relevant short samples current and gradient parameters. The knowledge of the magnetic field everywhere also allows calculating the net magnetic forces in the sectors constituting the winding.
The plan of the work is the following: in chapter II we introduce some general concept that will be used in our research. The original part of the work carried out in the in this thesis starts in Chapter III where we work out a general formula allowing estimating the magnetic energy stored in superconducting quadrupoles and we investigate on its domain of applicability through numerical cross-check. In chapter IV we estimate the precision of the reproducibility in the coil positioning in Nb3Sn dipole and quadrupole magnets. Finally, in chapter V we present the novel optimization method of electromagnetic quadrupole design we used for the design of the new quadrupole for the LHC phase-I upgrade.
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II. Superconducting magnets for particles accelerator
II.1 Particle accelerator
II.1.1 Particle accelerator for high energy physics
The purpose of an accelerator of charged particles is to direct a particle’s beam of a given energy against a target. Low energy accelerators are used to investigate the nuclear structure while high energy accelerators produce new varieties of particles and study their properties. The energy of an accelerator is usually given in eV, one eV being equal to the kinetic energy gain by an electron when it accelerates through an electrostatic potential difference of one volt. Among the family of high energy accelerators, capable of producing beams above 1 GeV, one can distinguish two main categories: linear accelerators (linac) and synchrotrons. In a linear accelerator particles travel along a straight line, while in a synchrotron particles travel along a circular orbit, thus allowing to store and use the beam at any time. The classical scheme of one beam of high energy particles hitting a nucleus of a fixed target is not the most efficient because some of the collision energy is wasted when the fixed particle gets kinetic energy from the high velocity particles. To get the maximum energy one has to collide particles of opposite momentum. This is what is achieved in a collider, where particles beams are accelerated and collide head on. In general, circular accelerators like colliders are made of arcs separated by straight sections called insertion regions. Arcs are needed to bend the beam and insertion regions are used to house among other, acceleration cavities. In a collider, collisions take place in insertions regions. The point where the collision occurs is called interaction point and is denoted by IP. In a collider one can distinguish three main families of magnet: the arc dipole magnets used to bend the beam in the arc regions, the arc quadrupole magnets used to assure the beam stability, and the insertion region magnets (quadrupoles and dipoles) use to prepare the beam for the collision. The energy of a beam circulating in an accelerator is intrinsic to the dimension of the accelerator and to the strength of the magnetic field used to maintain the beam on the reference orbit. The energy [GeV] of one beam is given by
(1) where B [T] is the magnetic field generated . , by the dipole (see Figure 1) in the arc and oriented perpendicularly to the beam trajectory, and R [m] is the radius of curvature. Note that R is usually smaller than the radius of the accelerator because of the presence of the insertion regions, and because arcs are not entirely filled with dipoles magnets. One way to reach high energies is the use of superconductivity: it allows the production of intense magnetic field while having limited power consumption (with respect to that of normal magnets). For that reason many colliders rely on superconductivity.
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Superconducting magnets for particles accelerator
Figure 1 – Dipolar-type magnetic field [74].
In the collider family, one distinguishes the single-ring collider where particles of opposite charge circulate in the same pipe, and the twin-ring collider where particles of the same charge circulate in two pipes. In this thesis we will often refer to superconducting magnets used or only designed either for single-ring collider (Tevatron [101]) or in double-ring colliders (HERA [39], SSC [87], RHIC [53], and LHC [86]).
II.1.2 Layout of the Large Hadron Colider (LHC)
The LHC, located at CERN, on the border between France and Switzerland, near Geneva, is a superconducting synchrotron that has been designed to accelerate and store hadron beams in a ring of 27 km of circumference up to energy of 7 TeV. Clockwise and anti-clockwise beams will circulate at nearly the speed of light in two separated pipes and will collide in four experiments named ALICE [3], ATLAS [8], CMS [31] and LHCb [64], and with a maximum collision energy of 7+7 TeV.
Figure 2 – The LHC injector complex of protons and lead ions.
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Superconducting magnets for particles accelerator
To investigate the smallest constituents of matter, the LHC will make to collide either two beams of protons, which will represent 90% of the collisions, or lead irons. The injector complex of the LHC is shown in Figure 2. About 90 % of the collisions will be proton-proton collisions. They are extracted from a hydrogen source at a kinetic energy of 100 eV. Then, after being grouped in buckets, protons are accelerated through a ~80 m long Linac (Linac 2) up to energy of 50 MeV before being injected in the 157 m of circumference Proton Synchrotron Booster (PSB) aiming at increasing the beam energy up to 1.4 Gev. In the PSB, the velocity of the proton beams already reaches 91.6 % of the speed of light. From the PSB, particles are transferred to the 628 m of circumference Proton Synchrotron (PS) where the protons energy is increased up to 28 GeV. The final accelerating step before injection in the LHC ring takes place in 6.9 km of circumference Super Proton Synchrotron which allows increasing the beams energy from 28 GeV to 450 GeV. The injection finishes when all bunches of protons fill the two tubes of the LHC ring. Finally the energy is raised up to 7 TeV and the two beams are collided.
Figure 3 – Layout of the LHC: The two beams path and the four interaction points.
The control of the beams trajectories and stabilities in the LHC ring (see Figure 3) is achieved by means of 1232 superconducting dipoles providing a magnetic field of 8.33 T, and of 360 superconducting arc quadrupoles generating a field gradient of 223 T/m. an example of quadrupolar field is given in Figure 4.
Figure 4 – Quadrupolar-type magnetic field [74].
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Superconducting magnets for particles accelerator
In addition to that, about 4000 corrector magnets are positioned all along the ring. On each side of the experiments are located specific magnets aiming at preparing beams for the collision (see Figure 5). Among these magnets are the so-called inner triplet quadrupoles used to reduce the beam size at the collision point so as to increase the probability on the number of events. Part of the work done in this thesis is on the design of a new inner triplet quadrupole for the LHC.
Figure 5 – Schematic layout of the left side of an interaction region. The magnets denoted with D are dipoles, while those denoted with Q are quadrupoles. The interaction point is denoted by IP. Quadrupoles of the inner triplet are denoted by Q1, Q2 and Q3. Note that Q3 is made of 2 quadrupoles.
II.1.3 Relevant quantity for accelerator magnets
Let us consider a particle of charge q travelling at the velocity in a magnetic field . The force applied by the magnet on the particle is given by (2)
Developing X gives .
(3) , where Bx, By and Bz are the x, y and z-components of the magnetic field. Similarly, vx, vy and vz are the x, y and z-components of the particle velocity.
Let us now assume that the particle runs parallel to the axis of an accelerator magnet defined here as the z-axis of the rectangular coordinate (x,y,z) i.e. vx~vy~0 and vz~c (c being the speed of light). This assumption is reasonable since the particle deviation from the reference orbit is small.
Figure 6 – Particle trajectory in the rectangular coordinate system (O,x,y,z).
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Superconducting magnets for particles accelerator
With this assumption the force applied on a particle force applied on the particle re- writes
(4) , where Bx and By are the z and y-components of the magnetic field. The first consequence is that the z-component of the magnet field (Bz) does not interact with the particle: what is important are the transverse components (Bx and By) of the magnetic field. The momentum given by the magnetic field to the particle between the time t1 and t2 is